Взаимодействие Н-бозонов с глюонами
Прямое взаимодействие Н-бозонов с глюонами отсутствует, поскольку масса последних равна нулю. Однако такое взаимодействие должно возникнуть за счет кварковых петель (рис. 24.6). Амплитуда распада равна
где 
- 4-импульсы двух глюонов, 
волновые функции, 
— волновая функция Н-бозона, 
-бегущая хромодинамическая постоянная тонкой структуры (амплитуда распада 
определяется значением 
при 
, N — число различных сортов (ароматов) тяжелых кварков. Тяжелыми мы называем здесь кварки, масса которых удовлетворяет неравенству 
где 
-масса Н-бозона. Очень интересно, что вклады тяжелых кварков не зависят от масс этих кварков. Таким образом, даже сравнительно легкий 
-бозон является своеобразным счетчиком числа тяжелых кварков (даже таких тяжелых, которые не могут быть рождены на будущих ускорителях). Если 
достаточно велико, то распады: 
— адроны — становятся доминирующими. Легко получить, что
и, следовательно,
Заметим, что распад Я-бозона на два глюона через петли легких кварков подавлен дополнительным множителем порядка 
Рис. 24.6
Рис. 24.7
Приведенную выше амплитуду 
легко получить, исходя из выражения для вклада кварковой петли (рис. 24.7) в перенормировку цветового заряда. Упомянутый вклад равен (см. гл. 7)
где 
— константа ультрафиолетового обрезания, а 
-масса кварка. Амплитуды превращения произвольного числа Н-бозонов в два глюона найдем отсюда, сделав замену
(эта замена учитывает хиггсово происхождение массы кварка; мы предполагаем, что 
Разлагая логарифм и ограничиваясь членом, линейным по 
получаем для амплитуд 
Эта амплитуда отвечает одной кварковой петле.
В столкновениях 
при высоких энергиях Н-бозоны могут рождаться за счет обратной реакции: глюон 
глюон 
Н-бозон (рис. 24.8, а). Ожидаемое сечение этого процесса порядка 
Рис. 24.8
Более удобен для наблюдения, хотя и обладает меньшим сечением, процесс совместного рождения пары тяжелых кварков и Н-бозона (рис. 24,8, б).
